Оптическая анизотропия поляризованных кристаллов в гамма-диапазоне

• Автор: Чан Ван, 0
• Шифр специальности: 01.04.02
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 1985
• Место защиты: Минск
• Количество страниц: 116 c. : ил

ГЛАВА I. ОПТИЧЕСКАЯ АНИЗОТРОПИЯ П0ЛЯШ30ВАННЫХ СРЕД
§ I. Тензор диэлектрической проницаемости поляризованного вещества
§ 2. Влияние сверхтонкого расщепления ядерных уровней на оптическую анизотропию поляризованной среды в
гамма-диапазоне
§ 3. Ковариантное описание оптической анизотропии поляризованной среды в гамма-диапазоне
Глава II. ЗЕРКАЛЬНОЕ ОТРАЖЕНИЕ ГАММА-КВАНТОВ ОТ ПОЛЯРИЗОВАННОЙ ЯДЕРНОЙ МИШЕНИ С УЧЕТОМ ПЕРЕХОДНОГО СЛОЯ,
Глава III. Р- и Т-НЕИНВАРИАНГНЫЕ ПРОЦЕССЫ ПШ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ У -КВАНТОВ С ПОЛЯРИЗОВАННЫМИ ЯДРАМИ
§ I. Определение тока, индуцированного X-квантами
в среде
§ 2. Мультипольное разложение матричных элементов оператора плотности тока в электромагнитных переходах в ядрах
§ 3. с^Ьфекты нарушения Р- и Т-инвариантности при электромагнитных переходах в ядрах
§ 4. Тензор диэлектрической проницаемости ядерной поляризованной мишени при нарушении Р- и Т-неинвариантности
§ 5. Поворот плоскости поляризации Т-квантов, обусловленный нарушением Р- и Т-инвариантности
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

В настоящее время можно с уверенностью говорить о том, что в гамма-диапазоне для энергий квантов десятки-сотни килоэлектронвольт вещество проявляет ярко выраженные свойства оптической анизотропии. Возникло целое научное направление - мее-сбауэровская гамма-оптика [<-*] .При этом сразу следует подчеркнуть, что речь идет не о каких-то весьма незначительных эффектах, а как раз наоборот, явления, с которыми имеет дело мес-сбауэровская оптика во многих случаях оказываются значительными и легко доступными для наблюдения. Так, например, эффект Фарадея (т.е. вращение плоскости поляризации фотона, проходящего через среду, помещенную в магнитное поле) для мессбауэровских гамма-квантов может достигать нескольких радиан на длине поглощения. Так же велик для гамма-квантов и эффект Коттона-Мутона, т.е. эффект двулучепреломления фотонов, падающих перпендикулярно направлению магнитного поля. Многие явления оптической анизотропии уже наблюдены экспериментально [в -М]. Многие ждут своего экспериментального подтверждения. На первый взгляд существование наблюдаемых явлений оптической анизотропии в гамма-диапазоне удивительно.
В самом деле, хорошо известно, что явления, обусловленные оптической анизотропией вещества в конечном итоге обусловлены влиянием связей, наложенных на электроны в атомах, на взаимодействие квантов с веществом (см., например, [*2 , ).
При выходе за оптическую область спектра, когда частота электромагнитных волн становится гораздо больше средней энергии электронов в атомах и молекулах, взаимодействие излучения с веществом сводится к взаимодействию фотона со свободными электронами и ядрами [№ Я] . При этом структура атомов и молекул ста-

новится несущественной. Явление оптической анизотропии вещества должно пропадать. Так, например, согласно /44/ , в случае эффекта Фарадея теория, основанная на нормальном эффекте Зеемана, дает для угла поворота $ плоскости поляризации фотона на I см пути следующее выражение:
со Э?г(^) ^ Н (ВЛ)
С ды >
где Ъ(°°) - показатель преломления вещества в отсутствие
магнитного поля, & - заряд электрона, Ш - его масса, М
напряженность приложенного магнитного поля.
Используя в области больших частот для У1(со) универсальное выражение /М«/

1г(ои)
1* (В.2)
где N - число электронов в см3 вещества, получаем для угла поворота ^ кванта большой энергии следующее соотношение:
$= Н. св. з)
т с о°
Из (В.З) имеем, что в области энергий гамма-квантов 100юВ угол поворота плоскости поляризации 1? - 10"^ рад/см при И = ДО® Гс, ^ = Ю33. Выражение (В.2) однако не учитывает вклад ядерной поляризуемости в поляризуемость атомов и молекул. При приближении частоты гамма-кванта к частоте ядерных переходов ядерный вклад в поляризуемость оказывается определяющим и величина эффекта резко возрастает. Указанное обстоятельство видно уже из следующих рассуждений.

ниє (2-25 ) можно представить в следующем виде:
<3 (г,г*,сЬ) = (Зо(-г,То) +- 6о(т, Г )% (£ч>) 0(10б(>'.Го ,со)Л У} (2 26)
где 6о(£>г<0 - поперечная функция Грина свободного пространства, удовлетворяющая уравнению
(2.27)
(Д . Сі1) б. СГ, ?.)=-?
и которую можно представить соотношением:
^ (ІЯ)’ ІіХі
(2.28)
Здесь _ ы.м)г , £ =(£-м-' ,
Р = [Т - 1-9сги) . Так как в любой плоскости
2 = соп.$+ среда однородна, то имеет место
0 (Г, Г,, со) - б (г+ Г', П+«( <*0 = 6 2,20,со)
Следовательно, функцию Грина можно записать в следующем виде:
<3 (т'.го.и/) = ( _о.сч) • (2.29)
•> (Л]1)г
Подставляя (^.28 ) и (2.29 ) в ( 2-26 ) нетрудно получить, что бС^Д.^со) удовлетворяет уравнению:
6 О*«, 2,2«, со) = еоЫ±,гед.) +■
г* А Л (2*30)
+ ( ЛГв0(^,г,Г)

£ -* ^ . -V гХг1ї-ї„1 Л
<Зо*<Г) =г 6 р (2.31)